Nanoscopía de agotamiento del estado fundamental de los centros de vacantes de nitrógeno en nanodiamantes

Introducción

El centro de nitrógeno-vacante (\ ({\ text {NV}} ^ {-} \)) en diamante, que consiste en nitrógeno sustitutivo con una vacante vecina, ha atraído un amplio interés en varios campos científicos y tecnológicos, entre los más notables como una memoria cuántica en las futuras computadoras cuánticas [1], un magnetómetro muy sensible [2] con aplicaciones en imágenes biomédicas de células vivas [3] y de actividad neuronal [4], y como sonda a escala atómica en varios métodos de imágenes de superresolución tales como microscopía de agotamiento de emisión estimulada (STED) y su variante de espín, una variante de microscopía de agotamiento del estado fundamental (GSD) [5,6,7] y microscopía de localización estocástica de molécula única (SMLM) con localización de espín nanométrico [8]. En particular, los métodos que superan el límite de difracción en microscopía de fluorescencia representan un cambio de paradigma en la ciencia biomédica actual [9] y \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en el diamante ha jugado un papel relevante en esta área como nano sonda novedosa. Debido a la inercia del diamante, la alta biocompatibilidad, la robustez y la fotoestabilidad de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) fotoluminiscencia con alto rendimiento cuántico, se ha explorado ampliamente para aplicaciones en ciencia biomédica y biofotónica [10, 11] y en microscopía cerebral [12] también en su forma de nanoestructura conocida como nanodiamantes (ND) [13, 14]. Los ND conservan propiedades de fluorescencia NV similares del diamante a granel del anfitrión con las ventajas de ser más compatibles con las aplicaciones de imágenes de superresolución de las ciencias de la vida [15]. Sin embargo, debido a la falta de homogeneidad en las formas y el dopaje con nitrógeno del material de los ND fluorescentes actualmente producidos en masa, que inducen propiedades variables del NV en comparación con el diamante a granel y, a menudo, albergan otras impurezas, la obtención de imágenes de superresolución utilizando ND es generalmente más desafiante en comparación con el diamante a granel. .

Las limitaciones para aplicar métodos de superresolución a los ND en comparación con el diamante a granel de mayor pureza están asociadas con la variabilidad de las propiedades fotofísicas del \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) debido a la falta de homogeneidad del nitrógeno del ND concentración, trampas de carga y concentración de otras impurezas.

La obtención de imágenes a nanoescala de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centros en ND se ha demostrado con microscopía STED con una potencia de haz de agotamiento de> 650 mW para lograr una resolución de 20 nm [16, 17] (el máximo la resolución a granel se logró con unos pocos 3,7 GW / cm ² [5]); sin embargo, es necesaria una modalidad de obtención de imágenes que logre una resolución a nanoescala con intensidades ópticas del orden de μW, por ejemplo, la obtención de imágenes celulares in vivo a nanoescala para reducir la fototoxicidad. Los ND tienen la ventaja de permitir el etiquetado celular, lo que no es posible con la plataforma a granel y se ha utilizado para obtener imágenes de superresolución del campo magnético utilizando SMLM [18], que es menos fototóxico que la microscopía STED o GSD. La imagen previa de superresolución de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en diamante a granel usando GSD se logró agotando su estado fundamental usando un haz de alta intensidad de 532 nm excitando los centros al estado luminiscente; por lo tanto, el agotamiento del estado fundamental se produce a través del estado excitado [7]. Sin embargo, este enfoque también requirió intensidades ópticas muy altas para lograr una superresolución (varios GW / cm ² para lograr una resolución <10 nm) y un algoritmo de reconstrucción de imágenes para lograr una imagen positiva [19]. Se ha logrado una superresolución de baja potencia utilizando un láser pulsado de picosegundos que induce la conversión de carga de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) a su estado de carga neutral (\ ({\ text {NV}} ^ {0 } \) con una línea de fonón cero a 575 nm) en diamante a granel, conocido como nanoscopía de agotamiento de conversión de estado de carga (CSD) [20, 21]; sin embargo, la potencia promedio del haz de agotamiento fue de 1 mW para lograr una resolución de 12 nm y el mecanismo parece depender del material, es decir, una concentración de nitrógeno ultrabaja (inferior a 5 ppb [21]), que generalmente se logra en la deposición de vapor químico de grado electrónico diamante a granel.

Un enfoque alternativo a la nanoscopía GSD de centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en el diamante a granel utilizó el estado oscuro metaestable para agotar el estado fundamental utilizando una potencia mucho menor a través de un estado metaestable de larga duración, como originalmente propuesto en la Ref. [22] y demostrado por primera vez en la Ref. [23] en células de mamíferos utilizando el colorante orgánico Atto532.

El principio de GSD es la desactivación de la fluorescencia de un marcador fluorescente mediante un enfoque de dos haces. El primer rayo es el rayo de excitación o sonda, que excita al fluoróforo al estado excitado, y el segundo rayo es el rayo de inhibición, que apaga la fluorescencia. La desactivación de la fluorescencia se logra colocando transitoriamente la población de un fluoróforo en un estado metaestable o un estado triplete de larga duración. Las transiciones ópticas entre estados metaestables singlete y estados triplete requieren un giro de giro y, por lo tanto, se suprimen ópticamente [23].

En Ref. [24], GSD se habilitó bombeando continuamente el centro de 25 a 200 μW de potencia óptica desde un láser rojo CW (638 nm) que lleva el \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) a un estado fluorescente poblando su estado metaestable de larga duración, agotando así su estado fundamental, mientras que se utilizó un láser azul (476 nm) para vaciar el estado metaestable oscuro induciendo transiciones a estados de mayor energía. Aquí, el láser de 638 nm también se usa para excitar el centro, aunque no de manera eficiente, y luego para archivarlo en su estado metaestable. \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) mostró una luminiscencia solo cuando se excitó con láser azul y rojo. Se logró una resolución de 16 nm con 5 mW de potencia láser de agotamiento, que es mucho más baja que la utilizada en STED o GSD anterior. Una posible limitación de este método podría ser la dependencia de las propiedades del estado metaestable de diferentes tipos de diamantes con menor o mayor contenido de nitrógeno, o incluso más en ND, limitando su aplicabilidad. En Ref. [24], el diamante a granel era un diamante de grado óptico de tipo IIa, que corresponde a una concentración de nitrógeno de 500 ppm, mucho más alta que el trabajo más reciente sobre CSD [21], que se basa en una baja concentración de nitrógeno (<5 ppb) . El comunicado reportado en la Ref. [21] que el estado oscuro de Ref. [24] es el estado de carga neutra del \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) que sufre de no considerar que en concentraciones altas de nitrógeno el NV ^{- / 0} se suprime la conversión de carga [25] y NV se encuentra predominantemente en su estado de carga negativa; además, la vida útil medida del estado oscuro es muy larga y no puede atribuirse a un proceso de conversión de carga. De hecho, la CSD aún no ha sido probada en ND fluorescentes comerciales (derivados de alta presión y alta temperatura, HPHT, diamante) debido a su alta concentración de nitrógeno, inestabilidad de carga debido a otros defectos y propiedades variables fotofísicas debido a la falta de control de material.

El mecanismo para establecer la nanoscopia GSD tampoco se ha informado todavía con centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en ND debido a la hipótesis de que la CSD no podría ocurrir en ND.

En este artículo, mostramos que GSD se puede realizar en ND, lo que demuestra la dependencia de los métodos GSD y CSD de la concentración de nitrógeno del diamante y genera la necesidad de ingeniería de materiales ND para métodos específicos de superresolución y detección de espín.

En este artículo, demostramos la nanoscopia GSD de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centros en NDs usando un mecanismo de conmutación fluorescente de encendido / apagado similar logrado al colocar los electrones en el estado metaestable de larga duración usando un enfoque de tres haces y usando 300 μW para agotar completamente el estado excitado y lograr la máxima resolución. Aquí, mostramos que las propiedades de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en NDs no limitan la aplicabilidad de este método, como se pensaba anteriormente [24]. Además, pudimos distinguir dos centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) dentro de los mismos ND como se mostró anteriormente usando SMLM [26] y microscopía STED [17].

Para corroborar que el mecanismo de agotamiento del estado fundamental en nuestro trabajo se debe a un estado metaestable de vida oscura en lugar de CSD, resumiremos los resultados recientes clave en relación con el NV ^{- / 0} conversión de estado de carga. En este sentido, la ionización fotoinductora, la recombinación del NV ^{- / 0} Los estados de carga se han estudiado a fondo y se ha descubierto que dependen de la longitud de onda de excitación [27, 28], con conmutación del estado de carga para la excitación del láser rojo (o azul), con excitación roja utilizada para conmutar el NV ^- en su estado de carga neutral. Esta conmutación rápida que se produce a baja potencia del láser se ha utilizado para implementar nanoscopia de agotamiento de estado de carga [21] y nanoscopia de reconstrucción óptica estocástica [8] solo en diamantes a granel cultivados por deposición de vapor químico, donde la concentración de nitrógeno está bien controlada y generalmente es muy baja debido al crecimiento a baja temperatura. Esta dinámica de conmutación debido a la longitud de onda de excitación basada en la conversión del estado de carga del NV no se observó en los ND [18, 26, 29], donde el parpadeo se debió a trampas de carga producidas por daños mecánicos durante el proceso de fabricación (generalmente colapso de HPHT con alto contenido de nitrógeno concentración de microdiamantes) u otros efectos asociados con la oxidación [26, 29,30,31] o la proximidad con otras impurezas aceptoras [18, 32] y, como tal, no están relacionadas con NV ^{- / 0} conversión de carga. También se ha demostrado que NV ^- La conversión de carga también depende en gran medida de la concentración de impurezas donadoras de electrones en la red de diamante, es decir, la conversión de estado negativo a estado de carga neutra se suprime para concentraciones elevadas de impurezas donadoras (nitrógeno) [25]. De hecho, se ha propuesto utilizar donantes y aceptores en diamantes para estabilizar el estado de carga NV [33]. La mayoría de estos estudios se realizaron en diamante a granel y solo un trabajo reciente [34] mostró que el crecimiento de ND a baja temperatura permite una menor incorporación de nitrógeno y, como tales, los ND se comportan como diamante a granel puro con un fuerte cambio de estado de carga para el rojo ( o azul), mientras que el crecimiento a alta temperatura que incorpora más impurezas de nitrógeno suprime significativamente esta conversión de carga.

En nuestros ND, no hemos observado NV ^{- / 0} conversión de carga debido a la excitación de la longitud de onda del láser, y atribuimos el estado oscuro al estado metaestable como se hizo anteriormente [24], también en vista del gran tamaño de los ND aquí utilizados (~ 100 nm), sin parpadeo debido a la superficie estados de carga, además de lo que es más importante, su alta concentración de nitrógeno. Los ND aquí estudiados se derivan comercialmente de microdiamantes HPHT con una concentración de nitrógeno al menos no homogénea de 500 ppm. El estado metaestable en la Ref. [24] también se demuestra por su larga vida útil de 150 s.

\ ({\ text {NV}} ^ {-} \) los centros generalmente se excitan mejor usando 532 o 561 nm, ya que poseen una línea de fonón cero a 637 nm [35], que corresponde a la transición entre un estado fundamental triplete y excitado estado, predominantemente una transición de conservación de espín. Además, existe un estado metaestable singlete [36] sobre el cual el centro transita a través de la desintegración no radiativa. La vida útil de la transición óptica de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en ND es de alrededor de 22 ns [37], más larga en comparación con la del diamante a granel de 12 ns [35].

Un rayo de excitación (sonda) a 594 nm promueve la transición del estado fundamental al estado excitado, mientras que un rayo de agotamiento a 638 nm deja de lado transitoriamente el electrón de los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) de del estado excitado al estado metaestable a través de un cruce entre sistemas no radiativo (Fig. 1a). El uso de 594 nm como sonda se justifica por su mínima alteración de la población del estado oscuro si se compara con la verde (generalmente 532 o 561 nm) [24]. Este método satura efectivamente el cruce entre sistemas y vacía el estado fundamental, evitando la excitación en el estado excitado de los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) y la posterior emisión de fluorescencia, cuando se sondea con 594 nm. Finalmente, un láser azul a 488 nm repobla el estado excitado, inhibiendo la posterior desintegración rápida (ns) al estado fundamental [38].

un Principio del GSD en \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en ND utilizando un haz de sonda a 594 nm (amarillo), un haz de agotamiento a 638 nm (rojo) y un haz de reinicio a 488 nm ( azul). Estado fundamental GS, estado excitado ES y estado metaestable MS del centro NV. Ilustración de un centro NV en un nanodiamante. b Representación esquemática del montaje experimental. El sistema consiste en un microscopio confocal de construcción casera con tres láseres que operan en las longitudes de onda de 488 nm, 594 nm y 638 nm. Una placa de fase de vórtice diseña espacialmente el haz de agotamiento de 638 nm en un haz de rosquilla para garantizar el agotamiento solo alrededor del área limitada de difracción. c Caracterización de moduladores acústico-ópticos midiendo los tiempos de llegada de pulsos de cada láser. d Esquema de la secuencia de pulsos utilizada en la nanoscopia GSD. La ventana de detección se sincroniza con el haz de la sonda a 594 nm para recoger solo la fluorescencia relevante. La longitud del pulso del haz de la sonda de 594 nm se optimizó en 20 μs, ya que una longitud de pulso más corta daría como resultado tiempos de promedio más largos y longitudes de pulso más largas conducirían a imágenes de superresolución menos eficientes. El haz de reinicio de 488 nm se optimizó a 20 μs, ya que es preferible tenerlo lo más corto posible para reducir el tiempo total de secuencia de pulsos pero aún así vaciar el estado metaestable de larga duración de manera efectiva

De manera similar a STED, el haz de agotamiento se diseña espacialmente en un haz de rosca en el plano transversal para lograr imágenes de superresolución [24]. La resolución d de la nanoscopia GSD obedece a Eq. [23]:

$$ d \ approx \ frac {\ lambda} {{[2 \ left ({NA} \ right) \ sqrt {1 + I _ {{\ text {D}}} ^ {\ max} / I _ {{\ text {s}}}]}}} $$ (1)

con NA que denota la apertura numérica de la lente del objetivo, \ (I _ {{\ text {s}}} \) la intensidad de saturación a la que se agota la mitad de la fluorescencia y \ (I _ {{\ text {D}}} ^ {\ max} \) el valor máximo de intensidad del pico que bordea el cero.

Medimos una resolución de imagen de 36 nm para un solo centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en ND dependiendo de la intensidad del haz de agotamiento. Además, se han resuelto dos \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centros separados por 72 nm. Nuestro trabajo es prometedor para la nanoscopia fluorescente dentro de células vivas con ND que contienen centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) como biomarcadores.

Métodos experimentales

Para este experimento, se usó una suspensión de ND de alta presión y alta temperatura (HPHT) nominalmente de 100 nm de tamaño [39, 40], limpiada con ácido y diluida en solución MilliQ. Se vertió gota a gota un volumen de 20 µl de solución ND (1:200 diluida en agua MilliQ) sobre un cubreobjetos de borosilicato limpiado con plasma de oxígeno y se secó al aire [37]. La configuración experimental para la nanoscopia GSD consistió en un microscopio confocal de construcción casera con dos láseres de diodo de onda continua a longitudes de onda de 488 nm y 638 nm y un láser de helio-neón de onda continua (HeNe) a una longitud de onda de 594 nm. En cada una de las trayectorias del haz, se instaló un modulador acústico-óptico (AOM) para crear pulsos ópticos a partir de los haces de luz continuos y sincronizarlos entre sí. Después de propagarse a través de los AOM, un filtro espacial limpió los perfiles de haz espacial. Una lente secundaria colimaba cada haz para una mayor propagación. Primero, los rayos láser en las longitudes de onda de 488 nm y 638 nm se superpusieron espacialmente usando un dicroico plano láser de paso largo de 532 nm (Semrock-LPD01 532R). Un dicroico secundario (Semrock-R405 / 488/543/638) superpuso espacialmente los tres haces reflejando las longitudes de onda de 488 nm y 638 nm y transmitiendo la longitud de onda de 594 nm. El perfil de haz espacial del haz de agotamiento a la longitud de onda de 638 nm se diseñó en un haz de rosquilla usando una placa de fase. Además, se colocó una placa de un cuarto de onda antes del objetivo para asegurar la polarización circular del haz de agotamiento. Se utilizó un objetivo de inmersión en aceite de alta apertura numérica (NA =1,4) para obtener imágenes de los ND. Un dicroico (Semrock-LP02-671RU-25) separó la fluorescencia de los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) de las longitudes de onda de excitación y la redirigió a un diodo Avalanche de fotón único (SPCM-AQRH -14FC) a través de una fibra monomodo que actúa como un orificio. La representación esquemática de la configuración óptica se muestra en la Fig. 1b.

Se vertieron gota a gota nanopartículas de oro del tamaño medio de 40 nm sobre un cubreobjetos de vidrio y se tomaron imágenes para investigar el perfil espacial del haz de agotamiento. Se observa una función de extensión puntual en forma de rosquilla con un anillo de alta intensidad y un mínimo local en su centro (recuadro de la Fig. 1b).

Primero investigamos la respuesta temporal de cada pulso láser. Los AOM se controlan a través de LabVIEW usando un generador de pulsos multicanal (PulseBlasterESR-PRO) que controla las propiedades temporales individuales de cada rayo láser, así como la sincronización entre los tres rayos. Debido a las diferentes longitudes de la trayectoria óptica para cada uno de los láseres, los pulsos ópticos que se generan al mismo tiempo tienen un tiempo de llegada ligeramente desplazado al detector. Esto nos permite tener control temporal sobre los tres rayos láser en la escala de tiempo de sub-microsegundos.

Se midió un tiempo de subida y bajada de 60 ns para los haces de excitación (Fig. 1c). Los pulsos ópticos en las longitudes de onda de 594 nm y 638 nm se obtuvieron con una separación de 85 ns y 155 ns con respecto al pulso a 488 nm de longitud de onda. Cada uno de los pulsos de láser genera fluorescencia que se origina en varias fuentes diferentes, incluido el centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \), otras impurezas en el ND y defectos dentro del cubreobjetos de vidrio. Solo la fluorescencia generada por el haz de excitación es relevante para la formación de imágenes GSD. La fluorescencia de otros pulsos láser contribuye al ruido de la imagen de fluorescencia. Por esa razón, se introduce la sincronización temporal para eliminar la fluorescencia generada por pulsos de láser distintos del haz de la sonda. Esto se logra al sincronizar la detección con el tiempo de llegada del pulso del haz de la sonda, filtrando de manera efectiva las otras fuentes fluorescentes y aumentando la relación señal / ruido de la imagen.

En la figura 1d se muestra una secuencia de pulsos típica para la nanoscopia GSD y la ventana de detección. Al apagar los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) se logró la fluorescencia colocando los electrones en el estado de larga duración con un pulso de agotamiento a la longitud de onda de 638 nm. La excitación de los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en la región de sub-difracción fue proporcionada por un pulso en la longitud de onda de 594 nm, mientras que un pulso en la longitud de onda de 488 nm restableció el \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) se centra de nuevo en el estado de excitación. Se repitió una secuencia de pulsos de 500 a 1000 veces para asegurar una alta relación señal / ruido. Las longitudes de pulso estaban en el rango de 10 a 20 μs para el haz de sonda (594 nm) y el haz de reinicio (488 nm). Se encontró que la longitud de pulso óptima del haz de agotamiento era ~ 300 μs (Fig. 2d). La optimización de la duración de los pulsos del haz se basa en la Ref. [24]; sin embargo, se debe realizar una optimización más sistemática para mejorar la resolución final. Se espera que la resolución dependa de la duración del pulso del haz de inhibición, que está limitada por la vida útil del estado metaestable.

un La fluorescencia de un solo centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) basado en una excitación de 488 nm y 638 nm. La fluorescencia detectada aumenta cuando ambos láseres excitan simultáneamente el centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \). b Dependencia de la fluorescencia del poder de agotamiento. En el recuadro se muestra una ilustración de la secuencia de pulsos. La fluorescencia se detecta solo cuando la sonda láser a 594 nm está encendida. c Curva de antibunching del centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) que muestra una función de correlación de segundo orden <0,5 un tiempo de retardo cero

Resultados y discusión

El mecanismo de encendido / apagado se investigó excitando un centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) debajo de las fuentes láser en las longitudes de onda de 638 nm y 488 nm (Fig. 2a). Se detectó un aumento en la emisión de fluorescencia de los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) solo cuando los dos haces se superpusieron espacialmente. Se entendió este comportamiento de emisión, asumiendo que el rayo a una longitud de onda de 638 nm almacenaba preferentemente electrones en el estado de larga duración, mientras que el rayo a 488 nm permitía la emisión espontánea (Fig. 1a). Asumimos una vida útil para el estado de larga duración de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centros más cortos (la única medida para NDs es 33-127 ns de la ref. [38], mientras que el estado singlete La transición es 300 ns [41]) que la vida útil del estado metaestable en el diamante a granel (medido 150 s) [24] y mucho más larga que la vida útil del estado excitado [37].

Se seleccionó un único centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) usando la medición anti-agrupamiento (Fig. 2c) para estudiar la potencia requerida para que el rayo de agotamiento apague efectivamente la fluorescencia en forma de rosquilla [42] . Se agregó un rayo a una longitud de onda de 594 nm para comprobar si el centro único \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) estaba encendido o apagado. La Figura 2b muestra la dependencia de la fluorescencia del centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) seleccionado en la intensidad del haz de agotamiento. Se observó una rápida disminución de la fluorescencia. Con una potencia de agotamiento de 151,2 μW, el centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) se apagó efectivamente.

Aquí, por primera vez que sepamos, demostramos la nanoscopia GSD aplicada a ND para obtener imágenes de superresolución de centros únicos \ ({\ text {NV}} ^ {-} \).

Para lograr la superresolución a través del GSD, todos los emisores cubiertos por un haz de excitación enfocado se apagan transitoriamente, excepto en una región del tamaño de sub-difracción, debido a la superposición del haz de agotamiento en forma de rosquilla que transfiere el centro a su estado oscuro vivido. La resolución obtenida puede ser cuantificada por el perfil en el plano focal donde los centros están "en" y escala según Eq. (1), donde \ (I_ {s} \) escala inversamente con la vida útil de los estados involucrados y con la sección transversal de inhibición de la transición de apagado óptico [43, 44].

La Figura 3a muestra una imagen de fluorescencia superesuelta de un solo centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en un ND (Fig. 2c). El ancho total a la mitad del máximo (FWHM) es de 57 nm en la dirección xy 42 nm en la dirección y (Fig. 3c).

un Imagen de fluorescencia de un centro superresuelto \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) basado en nanoscopía GSD. Tiempo de permanencia 10 ms y tamaño de píxel de 2 nm. b Resolución transversal en función de la potencia de agotamiento. La discrepancia entre el experimento y la teoría se debe probablemente a imperfecciones en el material huésped y cambios en el entorno local de los ND en comparación con el diamante a granel. La teoría se basa en centros NV en diamantes a granel. c Imagen de perfil de secciones transversales a lo largo del eje xy del eje y con una resolución FWHM de 57 nm y 42 nm, respectivamente. La línea continua representa el mejor ajuste

La relación entre el poder de agotamiento y la resolución se muestra en la Fig. 3b. La curva teórica se basa en la ecuación. (1). La potencia adicional requerida para suprimir la fluorescencia del centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) para los datos experimentales se atribuyó al entorno local en el host ND y a una vida útil más corta del estado metaestable [38] en comparación con la masa . Se observa que la resolución máxima de 42 nm se logra a 2.2 mW, mientras que en la Ref. [24] Se logró una resolución de 12 nm con 16 mW, correspondiente a una intensidad máxima de 12 MW / cm ² en el rayo de agotamiento.

Además, aplicamos la nanoscopía GSD para demostrar imágenes a nanoescala de dos centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) muy espaciados. La Figura 4a muestra una imagen confocal de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centros. Bajo la nanoscopia GSD, se obtienen imágenes de dos centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) únicos con resolución a nanoescala (Fig. 4b). La distancia de centro a centro entre los dos centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) es 72 nm (Fig. 4c). El FWHM para los dos \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) resueltos se centra en el y -dirección es 36 nm (Fig. 4d) y 38 nm, respectivamente (Fig. 4e). Atribuimos la desalineación entre el eje principal del ND y los centros resueltos \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) a una deriva mecánica durante el escaneo confocal de la imagen.

un Mapa de fluorescencia confocal de 500 × 500 nm (tiempo de permanencia de 2 ms y tamaño de píxel de 1 nm) y b imagen superesuelta de 300 × 300 nm del cuadrado blanco en (tiempo de permanencia 24 ms y tamaño de píxel de 1 nm) b de dos centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \). La mancha confocal individual se superresuelve en dos manchas de fluorescencia tenue separadas. c Sección transversal a lo largo del eje X que muestra la separación de 72 nm entre los dos picos correspondientes a las ubicaciones de la distancia de centro a centro de los dos centros NV. d Secciones transversales a lo largo del eje Y con una resolución FWHM medida de 36 nm y 38 nm, correspondientes a \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) 1 y \ ({\ text {NV}} ^ {- } \) 2 en b , respectivamente

Conclusiones

En este trabajo, hemos implementado la nanoscopia GSD usando el estado metaestable de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centro en nanodiamantes, mostrando imágenes superresueltas de \ ({\ text {NV}} ^ { -} \) centros. Se resuelve un solo centro \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) con un FWHM de 36 nm. También se muestra la escala de la resolución con respecto a la intensidad del haz de agotamiento, y la superresolución máxima se logra con 2,2 mW de potencia de agotamiento. Además, se resolvieron dos \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) centros separados por 72 nm. Este resultado abre la posibilidad de investigar el acoplamiento dipolar entre centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) estrechamente espaciados [45], la capacidad de detección cuántica de alta resolución espacial basada en \ ({\ text { NV}} ^ {-} \) propiedades de giro [6, 18, 46,47,48], así como otras aplicaciones de detección multifuncionales basadas en diamantes a granel [49] extendidas a ND [50].

En este artículo, también hemos demostrado que la concentración de nitrógeno en el diamante es la base de los mecanismos GSD y CSD para la superresolución, que se logran en el diamante dopado con alto y bajo nitrógeno, respectivamente. Como tal, deben seguir los ND diseñados para el método específico. Se entiende que la CSD se puede aplicar más fácilmente a la detección de giro debido a la baja concentración de nitrógeno; sin embargo, el NV ⁰ el estado de carga limitaría las propiedades de detección cuántica de CSD, mientras que estabilizaría el estado de carga de \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) usando otros donantes que el nitrógeno podría traer una sensibilidad mucho mayor del GSD aplicado al cuántico de espín detección.

La nanoscopía GSD de los centros \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en NDs utiliza baja potencia (~ 300 μW) para las intensidades ópticas en comparación con el diamante a granel, y es más adecuada para muestras biológicas. La resolución de GSD se puede mejorar determinando el dopaje con nitrógeno óptimo [34], estudiando el efecto de la pasivación de la superficie y otras impurezas en el \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) en la vida útil del estado metaestable de ND y por ND de ingeniería con menos impurezas fotoluminiscentes.

Con respecto a la detección de espín, la alta concentración de nitrógeno en los ND actualmente comerciales derivados de HPHT y microdiamantes con alto contenido de nitrógeno está limitando la sensibilidad de espín según la reducción del contraste de resonancia magnética detectado ópticamente [34]. Como tal, se deben considerar otros dopantes para estabilizar el estado de carga \ ({\ text {NV}} ^ {-} \) sin introducir decoherencia [50, 51].

Finalmente, combinando este método con la excitación de microondas [18, 52,53,54], podría proporcionar un enfoque alternativo para la obtención de imágenes magnéticas ópticas superesueltas en las ciencias de la vida si las propiedades actuales de los materiales ND pudieran diseñarse mejor para esta aplicación.

Disponibilidad de datos y materiales

Los conjuntos de datos utilizados y / o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a solicitud razonable.

Abreviaturas

ND:

Nanodiamantes

NV:

Vacante de nitrógeno

STED:

Agotamiento de emisiones estimulado

GSD:

Agotamiento del estado fundamental

CSD:

Agotamiento del estado de carga

FWHM:

Ancho completo a la mitad del máximo

HPHT:

Alta presión y alta temperatura

AOM:

Modulador acústico-óptico

Fotoluminiscencia estable y reversible de nanocables de GaN en ajuste de solución por concentración iónica Progreso de la investigación del hidrogel termosensible en la terapia de tumores